Tổng quan về cấu trúc pha của mô hình chất hạt nhân Chiral

THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> TỔNG QUAN<br /> VỀ CẤU TRÚC PHA CỦA MÔ HÌNH<br /> CHẤT HẠT NHÂN CHIRAL<br /> Một bức trạnh tổng quan về các chuyển pha trong mô hình chất hạt nhân chiral được xem xét<br /> dựa trên mô hình Nambu-Jona-Lasinio mở rộng (ENJL). Có ba vùng chuyển pha, một là chuyển pha<br /> khí - lỏng đặc trưng cho chất hạt nhân, hai là chuyển pha chiral đặc trưng vùng cho tương tác mạnh,<br /> và cuối cùng là chuyển pha quark-hadron đặc trưng cho vùng phá vỡ giam cầm. Chuyển pha quark-<br /> hadron xảy ra ở mật độ và nhiệt độ rất cao, từ một pha của chất hạt nhân chiral bao gồm các hadron<br /> và meson bị giam cầm sang trạng thái quark và gluon được giải phóng. Kết quả chỉ ra có một vùng<br /> giống quarkyonic, xuất hiện sau khi đối xứng chiral đã được khôi phục và ngay trước khi giam cầm<br /> bị phá vỡ, ở đó các cơ chế kích thích cơ bản vẫn là nucleon.<br /> 1. Tình hình nghiên cứu hiện nay các sao neutron tương đối lạnh nhưng đậm đặc<br /> Khám phá cấu trúc pha của sắc ký lượng hay không. Về mặt thực nghiệm, việc tạo ra và<br /> tử (QCD) chắc chắn là một trong những chủ đề xác định QGP là mục tiêu cuối cùng của các va<br /> thú vị nhất trong lĩnh vực vật lý tương tác mạnh. chạm ion nặng tương đối tính. Những dấu hiệu<br /> Ngay từ những năm 70, sau khi nhận ra rằng các thành công đầu tiên đã được báo cáo trong các<br /> hadron bao gồm các quark và gluon bị giam cầm, thông cáo báo chí tại CERN (SPS) [5] và BNL<br /> người ta đã lập luận rằng quark và gluon sẽ bị (RHIC) [6], mặc dù việc giải thích dữ liệu vẫn<br /> phá vỡ giam cầm ở nhiệt độ hoặc mật độ cao khi còn đang được tranh luận. Có rất ít nghi ngờ rằng<br /> các hadron chồng chéo mạnh và làm mất tính cá QGP sẽ được tạo ra tại Máy va chạm Hadron lớn<br /> nhân của chúng [1,2]. Trong bức tranh này, có hai (LHC), hiện đang được chế tạo tại CERN.<br /> pha riêng biệt, pha hadronic, ở đó quark và gluon Ít nhất ở mức sơ đồ, giản đồ pha hiển thị ở<br /> bị giam cầm, và pha gọi là plasma quark-gluon Hình 1a vẫn là hình ảnh tiêu chuẩn trong khoảng<br /> (QGP) nơi chúng không còn bị giam cầm. Kịch hai thập kỷ. Cụ thể, khả năng có nhiều hơn một<br /> bản này được minh họa trong Hình 1a cho giản pha không giam cầm không được tính đến. Mặc<br /> đồ pha trong mặt phẳng thế hóa và nhiệt độ. Giản dù cặp Cooper trong chất quark lạnh, đậm đặc<br /> đồ kiểu này được vẽ trong [2] và có thể thấy trong<br /> (siêu dẫn màu) đã được đề cập từ năm 1975 [1]<br /> nhiều tài liệu khác [3,4]. và đã được nghiên cứu thêm trong [7, 8, 9], sự<br /> Trong tự nhiên, QGP chắc chắn tồn tại liên quan của ý tưởng này đối với sơ đồ pha QCD<br /> trong vũ trụ sơ khai, vài micrô giây sau Vụ nổ đã bị bỏ qua mãi cho đến cuối thập niên 90. Vào<br /> lớn khi nhiệt độ rất cao. Không rõ liệu vật chất thời điểm đó, các phương pháp tiếp cận mới về<br /> quark không giam cầm có tồn tại trong tâm của tính siêu dẫn màu cho thấy các khoảng trống liên<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> 20 Số 58 - Tháng 03/2019<br />  THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> quan trong phổ fermion có thể ở mức 100 MeV<br /> [10, 11], lớn hơn nhiều so với dự kiến trước đó.<br /> Do các khoảng trống lớn hơn có liên quan đến<br /> nhiệt độ tới hạn lớn hơn, điều này có nghĩa là có<br /> sự mở rộng đáng kể của vùng siêu dẫn màu vào<br /> hướng nhiệt độ. Do đó, ngoài hai pha tiêu chuẩn,<br /> cần có một vùng không đáng kể trong sơ đồ pha<br /> QCD trong đó vật chất tương tác mạnh là chất<br /> siêu dẫn màu [12-15]. Cánh cửa đã mở ra cho<br /> nhiều khả năng mới. Hình 1: Giản đồ pha QCD trong mặt<br /> phẳng thế hóa - nhiệt độ. Hình 1a (phía trên bên<br /> Điều này được minh họa bằng các sơ đồ trái): giản đồ pha chung trước siêu dẫn màu, ví<br /> ba pha còn lại của Hình 1, được lấy từ các nghiên dụ xem [3, 4]. Các giản đồ khác được lấy từ các<br /> cứu tiếp theo. Người ta hy vọng rằng ở thế hóa tài liệu. Hình 1b (góc trên bên phải): [17]. Hình<br /> cao các quark up, down, lạ được ghép cặp thành 1c (góc dưới bên trái): [23]. Hình 1d (góc dưới<br /> một ngưng tụ khóa vị màu (CFL) [16]. Tuy nhiên, bên phải): [14].<br /> điều này có thể trở nên bất lợi ở mật độ thấp hơn,<br /> 2. Cấu trúc pha của hạt nhân<br /> nơi các quark lạ bị triệt tiêu do khối lượng của<br /> chúng. Do đó, có thể trong một vùng trung gian Từ những năm năm mươi của thế kỉ<br /> có pha siêu dẫn màu thứ hai (2SC) ở đó chỉ có các trước, nghiên cứu chuyển pha của vật chất xuất<br /> quark up và down được ghép cặp. Kịch bản này hiện và trở thành một trong những vấn đề thời sự<br /> được mô tả trong giản đồ của Hình 1b [17]. Gần của vật lý hiện đại. Nghiên cứu chuyển pha được<br /> đây, các pha tiếp theo, như chất siêu dẫn màu ba các nhà vật lý quan tâm trong nhiều lĩnh vực khác<br /> vị có ngưng tụ kaon (CFL-K) [18, 19, 20] hoặc nhau từ vật lý hạt cơ bản đến vật lý thiên thể học.<br /> chất siêu dẫn màu kết tinh (pha LOFF) [21, 22] Trong đó, cùng với cấu trúc pha của QCD, các<br /> cũng đã được đề xuất, có thể một phần (Hình 1c chuyển pha trong chất hạt nhân đã thu hút được<br /> [14]) hoặc thậm chí hoàn toàn (Hình 1d [23]) nhiều sự quan tâm của các nhà vật lý. Các công<br /> thay thế cho pha 2SC. trình nghiên cứu về chuyển pha trong các mô<br /> hình khác nhau hầu hết chỉ đề cập đến chuyển<br /> Hình 1, chỉ là một bản tổng hợp không đầy<br /> pha nhiệt, đây là chuyển pha được sinh ra bởi sự<br /> đủ các đề xuất gần đây, minh họa sự phong phú<br /> thăng giáng nhiệt của các đại lượng vật lý khi<br /> về tiềm năng của cấu trúc pha, vốn không được<br /> nhiệt độ thay đổi và do đó tuân theo các nguyên<br /> đánh giá cao trong một thời gian dài. Đồng thời,<br /> lý của nhiệt động học.<br /> rõ ràng là vấn đề không được giải quyết. Lưu ý<br /> rằng tất cả các sơ đồ pha được hiển thị trong hình Đối với chất hạt nhân, điều quan trọng là<br /> chỉ mang tính mô tả, tức là chỉ có phỏng đoán, phải mô tả được đồng thời tính chất bão hòa hạt<br /> dựa trên các kết quả lý thuyết hoặc lập luận nhất nhân và phục hồi đối xứng chiral. Tính chất bão<br /> định. Trong tình huống này và do kết quả chính hòa của vật chất hạt nhân được mô tả thành công<br /> xác từ QCD khá hạn chế, các tính toán mô hình theo mô hình hạt nhân tương đối tính Walecka<br /> có thể cung cấp một công cụ hữu ích để kiểm [24] và phiên bản đơn giản của nó dựa trên mô<br /> tra những ý tưởng này và đề xuất những ý tưởng hình Nambu-Jona-Lasinio [25-27]. Cơ chế cơ<br /> mới. bản của bão hòa là sự cân bằng giữa lực đẩy và<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> Số 58 - Tháng 03/2019 21<br />  THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> lực hút giữa các nucleon ở một giá trị cụ thể của bão hòa ở mật độ thường ngay cả trong mô hình<br /> mật độ baryon. Mặc dù mô hình này đã mang lại NJL tiêu chuẩn. Tuy nhiên, trong trường hợp này,<br /> nhiều kết quả thành công cho chất hạt nhân và hạt khối lượng hiệu dụng nucleon ở ρB = ρ0 được dự<br /> nhân hữu hạn, nhưng mô hình này vẫn chưa bao đoán nhỏ bằng nửa giá trị thực nghiệm của nó.<br /> quát được miền vật chất có mật độ cao, chưa tái Gần đây, chúng tôi đã xem xét lại khả<br /> hiện được chuyển pha chiral, thường được chấp năng sử dụng phiên bản mở rộng của mô hình<br /> nhận là một trong những đối xứng cơ bản của chiral NJL mở rộng (ENJL) có tính đến tương<br /> tương tác mạnh. Sự chuyển pha chiral trong trạng tác vectơ - vô hướng để nghiên cứu chất hạt nhân<br /> thái vật chất đậm đặc đóng một vai trò quan trọng ở nhiệt độ hữu hạn và cấu trúc pha của nó [39].<br /> trong nghiên cứu tính chất vật lý của hạt nhân bị Phiên bản ENJL này tái tạo tốt các đặc tính bão<br /> kích thích cũng như cấu trúc của các ngôi sao nhỏ hòa quan sát được của vật chất hạt nhân như mật<br /> và sự tiến hóa của vũ trụ sơ khai. độ cân bằng, năng lượng liên kết, mô đun nén<br /> Có một số mô hình chiral có khả năng và khối lượng hiệu dụng nucleon ở ρB = ρ0. Nó<br /> được sử dụng để mô tả chất hạt nhân. Phổ biến cho thấy một chuyển pha loại một (của loại khí -<br /> nhất là mô hình sigma tuyến tính [28] và mô hình lỏng) xảy ra ở mật độ bão hòa; chuyển pha này có<br /> Nambu-Jona-Lasinio (NJL) [29]. Chúng có thể mặt trong bất kỳ mô hình thực tế nào về chất hạt<br /> giải thích sự phá vỡ tự nhiên của sự đối xứng nhân. Hơn nữa, mô hình được xem xét bởi [40]<br /> chiral trong chân không và sự phục hồi của nó ở dự đoán sự phục hồi đối xứng chiral ở mật độ<br /> mật độ năng lượng cao. Nhưng các phiên bản đơn baryon cao, ρB ≥ 2,2 ρ0 khi T ≤ 171 MeV, ở nhiệt<br /> giản nhất của các mô hình này lại không thể tái độ cao T > 171 MeV khi ρB < 2,2 ρ0. Giản đồ pha<br /> tạo các đặc tính bão hòa hạt nhân. Cụ thể, mô hình của mô hình được cho trong Hình 2.<br /> sigma tuyến tính chỉ dự đoán một trạng thái bất<br /> thường của chất hạt nhân [30] trong đó đối xứng<br /> chiral được khôi phục và khối lượng hiệu dụng<br /> của hạt nhân biến mất. Một số mô hình tinh vi<br /> hơn của loại này đã được đề xuất [31-35]. Mặc dù<br /> chúng có thể tái tạo trạng thái bão hòa hạt nhân,<br /> nhưng những vấn đề mới lại xuất hiện trong các<br /> mô hình này; cụ thể, một số trong chúng không<br /> dự đoán sự phục hồi đối xứng chiral ở mật độ<br /> baryon cao. Cũng có những nỗ lực sử dụng mô<br /> hình NJL để mô tả vật chất hạt nhân lạnh [36-38]. Hình 2: Các chuyển pha của chất hạt nhân<br /> Người ta đã tranh luận [36,37] rằng chất hạt nhân chiral trong mặt phẳng (T, μB). Đoạn đường ngắn<br /> bị ràng buộc với sự đối xứng chiral bị phá vỡ ở μB=923 MeV, mô tả chuyển pha khí - lỏng loại<br /> tự phát là không thể trong các mô hình NJL tiêu một. CEP(T=18 MeV, μB=922 MeV) là điểm cuối<br /> chuẩn. Các tác giả của [36] đề xuất thêm các số tới hạn của chuyển pha này. Đường đứt nét mô<br /> hạng tương tác vectơ - vô hướng bổ sung để tái tả chuyển pha chiral loại hai. CP(T=171 MeV,<br /> tạo các tính chất bão hòa quan sát được của chất μB=980 MeV) là điểm ba tới hạn, ở đó đường<br /> hạt nhân. Mặt khác, người ta đã chỉ ra [38] rằng cong biểu diễn chuyển pha chiral loại một (đường<br /> bằng cách giả sử giá trị đủ thấp của tham số cắt liền nét) gặp đường cong biểu diễn chuyển pha<br /> động lượng (Λ ~ 0,3 GeV), có thể tạo ra trạng thái chiral loại hai (đường đứt nét).<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> 22 Số 58 - Tháng 03/2019<br />  THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> Mô hình cho hai vùng chuyển pha riêng là pha quark-gluon plasma (QGP). Tính toán của<br /> biệt. Đầu tiên, nó cho thấy quá trình chuyển pha QCD đã thiết lập sự tồn tại một pha phá vỡ giam<br /> khí lỏng loại một xảy ra ở mật độ dưới bão hòa cầm vật chất ở nhiệt độ lớn hơn T~170 MeV. Đã<br /> ứng với m*/mN ~ 0,66, từ (T=0, μB=923 MeV) và có nhiều đề xuất và thảo luận về các phiên bản<br /> kéo dài đến điểm cuối tới hạn (CEP) tại (T≈18 khác nhau liên quan đến quá trình phá vỡ giam<br /> MeV, μB≈922 MeV). Thứ hai, sự phục hồi đối cầm của hadron ở mật độ và nhiệt độ cao nhưng<br /> xứng chiral ở nhiệt độ 0 xảy ra chính xác tại mật vẫn chưa rõ ràng. Quá trình chuyển pha loại 1<br /> độ tới hạn ρc≈2,2ρ0. Ở nhiệt độ khác 0, chuyển được gợi ý bởi nhiều mô hình nghiên cứu [41] và<br /> pha chiral loại 2 xảy ra ở trong vùng (0≤ T ≤171 [40]. Một trong những kết quả trực tiếp của giả<br /> MeV, 980≤ μB ≤1210 MeV), kéo dài từ (T=0, thiết này là sự xuất hiện của vùng pha trộn hadron<br /> μB=980 MeV) và kết thúc tại điểm ba tới hạn, và quark trong quá trình chuyển pha.<br /> CP(T≈171 MeV, μB≈980 MeV), tại đó có sự bắt Quá trình giải phóng khỏi sự giam cầm là<br /> đầu của chuyển pha loại một. quá trình chuyển pha giữa các vật chất hadronic<br /> Như vậy, sử dụng mô hình chất hạt nhân và quark-gluon. Các nghiên cứu lý thuyết về quá<br /> chiral để khảo sát các tính chất hạt nhân ở nhiệt trình chuyển pha hoặc giản đồ pha trên mặt phẳng<br /> độ và thế hóa hữu hạn, ta phát hiện thấy có hai nhiệt độ - thế hóa ở trạng thái nóng và mật độ hữu<br /> giản đồ pha; giản đồ pha của chuyển pha khí - hạn là những thành quả gần đây nhất. Trong môi<br /> lỏng loại một của chất hạt nhân xảy ra tại mật độ trường cực nóng hoặc đậm đặc đối với hệ pha<br /> dưới mật độ bão hòa và giản đồ pha của chuyển trộn quark-hadron, có thể tồn tại ở nhiều pha khác<br /> pha chiral với hai loại chuyển pha, được chia tách nhau với mô hình phá vỡ đối xứng [42].<br /> bởi điểm ba tới hạn xảy ra ở mật độ cao và/hoặc Nghiên cứu về quá trình chuyển pha<br /> ở nhiệt độ cao. Chính việc loại bỏ khối lượng chiral ở nhiệt độ cao, các đại lượng nhiệt động<br /> trần của nucleon, yếu tố trực tiếp gây phá vỡ như phương trình khe, mật độ baryon, mật độ<br /> đối xứng chiral trong biểu thức của hàm mật độ năng lượng và EoS có thể được khai triển quanh<br /> Lagrangian đã khiến mật độ Lagrangian của mô giới hạn chiral. chúng ta nhận ra rằng quá trình<br /> hình thỏa mãn chính xác bất biến chiral, trở nên chuyển pha chiral ở nhiệt độ cao là quá trình<br /> hoàn thiện hơn. Nhờ vậy, mô hình chất hạt nhân chuyển pha loại một ở nhiệt độ lớn hơn T≈171<br /> chiral đã bộc lộ một cách rõ ràng kịch bản chuyển MeV (xem Hình 2). Ví dụ ở nhiệt độ T=190 MeV<br /> pha chiral trong chất hạt nhân, một trong những vùng màu xám (ngưng tụ chiral) là một hàm đa<br /> tính chất cơ bản của vật chất tương tác mạnh. trị và cho ta thấy nó là một trạng thái hỗn hợp của<br /> pha hạt nhân nóng và pha chiral nóng. Khi T≥171<br /> 3. Sự chuyển pha từ hadron sang quark MeV ngưng tụ chiral có thể rơi xuống bằng không<br /> Gần đây, nghiên cứu chuyển pha hadron- ngay cả với giá trị thấp nhất của thế hóa hoặc/<br /> quark (HQ) là một trong những chủ đề nóng của và mật độ baryon. Điều này gợi ý rằng khi vật<br /> vật lý hiện đại. Cơ chế giam giữ là một thuộc tính chất được làm đủ nóng, các hadron trở nên mất<br /> nội tại của động lực học lượng tử QCD - lý thuyết khối lượng và bắt đầu phủ lên nhau và các quark,<br /> cơ bản của tương tác mạnh. Khi nhiệt độ hoặc gluon có thể di chuyển tự do trong không - thời<br /> mật độ rất lớn, các tương tác giam cầm quark gian lớn hơn. Trong hình này, TH≈171MeV là<br /> và gluon trong hadron trở nên yếu dần đi và giải nhiệt độ giới hạn cho quá trình chuyển pha sang<br /> phóng chúng khỏi nơi giam giữ. Pha mà quark và tự do giữa hadron, quark và gluon. Chúng ta có<br /> gluon được giải phóng khỏi sự giam giữ được gọi thể gọi là giới hạn chiral.<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> Số 58 - Tháng 03/2019 23<br />  THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> Ở nhiệt độ thấp, nhưng khác không, với hạn nên chúng bắt đầu phủ lên nhau và phủ lên<br /> khả năng bổ sung nhiệt làm bay hơi các nucleon các túi của nucleon ban đầu sao cho tạo thành<br /> độc lập từ bề mặt của các giọt hạt nhân. Ở nhiệt một mạng lưới các vùng có chứa các quark, phản<br /> độ thấp và mật độ thấp hơn mật độ trạng thái cơ quark và gluon được hình thành. Tại một nhiệt<br /> bản, có sự trộn pha của các nucleon và các giọt độ tới hạn TC nhất định, các vùng này sẽ lấp đầy<br /> hạt nhân. Điều này gợi nhớ lại hiện tượng chuyển toàn bộ thể tích trong quá trình thẩm thấu. Trạng<br /> pha của nuóc, khi ở nhiệt độ phòng và áp suất thái mới của vật chất này là quark-gluon plasma<br /> bình thường tồn tại một hỗn hợp pha của phân (QGP). Chân không trở lên tầm thường và các<br /> tử nước và những giọt nước. Thay đổi mật độ có thành phần cơ bản bắt đầu tương tác yếu đi. Tuy<br /> thể làm thay đổi thành phần tương đối của phân nhiên, có một sự khác biệt cơ bản với plasma điện<br /> tử và giọt. Ngoài mật độ các giọt lấp đầy toàn bộ từ thông thường đó là sự chuyển pha gây ra do ion<br /> thể tích và đi vào pha lỏng, trong khi ở dưới mật hóa và diễn ra từ từ. Do sự giam cầm, không có<br /> độ các mảnh giọt cuối cùng thành các phân tử và sự giải phóng các quark và bức xạ gluon ở dưới<br /> đi vào pha khí. Trạng thái này là dạng điển hình nhiệt độ tới hạn. Đến đây, một quá trình chuyển<br /> cho chuyển pha loại một. Trong trường hợp này, pha tương đối sắc nét được mong đợi.<br /> chuyển pha được gọi là chuyển pha khí - lỏng của Như vậy từ chất hạt nhân chiral, khi<br /> nước. Trong chất hạt nhân cho thấy một tính chất tăng nhiệt độ và mật độ, đã xảy ra chuyển pha<br /> tương tự, mô tả pha khí của chất hạt nhân ở thế sang pha quark-gluon plasma (QGP). Quá trình<br /> hóa thấp và pha lỏng của chất hạt nhân ở thế hóa chuyển pha được suy ra từ cấu trúc Gibbs ở ranh<br /> lớn hơn (Hình 2). giới các pha. Theo cấu trúc này, chuyển pha từ<br /> Một bức tranh tương tự xảy ra ở nhiệt độ hadron sang quark là loại một. Nghĩa là, ranh<br /> cao nơi tính đối xứng chiral được phục hồi và các giới pha thu được theo yêu cầu: ở thế hóa không<br /> nucleon phá bỏ sự giam cầm. Quá trình này được đổi, áp suất của QGP bằng với áp suất trong pha<br /> gọi là dịch chuyển quark-hadron. Ở nhiệt độ cao, hadronic. Kết quả là đường cong ranh giới pha<br /> ngay cả khi mật độ baryon thấp, chất hạt nhân (đường gạch chấm) trên mặt phẳng T-μ chỉ ra trên<br /> không chỉ có các nucleon mà còn chất khác, các Hình 3.<br /> hadron bị kích thích, các hadron nhẹ, các pion, là<br /> phổ biến nhất. Ở nhiệt độ cao và thế hóa baryon<br /> thấp, thang đo xung lượng điển hình cho sự tán<br /> xạ giữa các hadron được xác định bởi nhiệt độ<br /> T. Nếu nhiệt độ ở cùng bậc hoặc lớn hơn xung<br /> lượng cắt ΛQCD, thì tán xạ giữa các hadron bắt<br /> đầu động đến cấu trúc quark-gluon của chúng.<br /> Hơn nữa, vì mật độ hạt gia tăng theo nhiệt độ,<br /> các hàm sóng của hadron sẽ bắt đầu phủ nhau ở<br /> nhiệt độ lớn. Hình 3: Quá trình chuyển pha hadron<br /> Khi vật chất nóng, hạt nhân cuối cùng quark (đường chấm màu xanh) của chất hạt<br /> phân rã thành proton và neutron (nucleons). Đồng nhân chiral nóng sang quark-gluon plasma trong<br /> thời các hadron nhẹ (chủ yếu là các pion) gây nên mặt phẳng (T, μB). Vùng màu tối là sự xuất hiện<br /> nhiệt, lấp đầy không gian giữa các nucleon. Do của pha hỗn hợp quark-hadron trong quá trình<br /> không gian của các pion và hadron sinh nhiệt có chuyển pha chiral nóng.<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> 24 Số 58 - Tháng 03/2019<br />  THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> Nhận ra từ Hình 3 rằng có một khu vực đồ pha (Hình 3) xuất hiện ngay sau khi phục hồi<br /> nơi quá trình chuyển pha HQ xảy ra ngoài sự đối xứng chiral nhưng nằm dưới chuyển pha pha<br /> phục hồi đối xứng chiral ở phía pha hạt nhân, vỡ giam cầm được đặc trưng bởi đường chuyển<br /> trong đó khối lượng nucleon bằng không. Đây là pha quark-hadron. Pha này như một pha kích<br /> một pha trong đó các kích thích cơ bản nucleonic thích, nghĩa là vẫn trong pha hạt nhân, chứ không<br /> (hadronic) vẫn tồn tại nhưng nằm trong đối xứng phải pha quark (nghĩa là chưa phá vỡ giam cầm),<br /> chiral ngay trước khi chuyển sang pha quark bằng nhưng đối xứng chiral đã được phục hồi. Pha này<br /> chuyển pha HQ, tức là có một vùng mà ở đó khối có thể tương ứng với pha quarkyonic, được giới<br /> lượng hiệu dụng của nucleon bằng không nhưng thiệu như là một chất giam cầm đối xứng chiral.<br /> các nucleon chưa phá vỡ sự giam cầm để giải Ở đây, chúng ta đã bỏ qua pha siêu dẫn<br /> phóng quark. Khu vực này đã được đề xuất gần màu mà nó có thể tồn tại trong các hệ mật độ<br /> đây bởi McLerran và Pisarski dựa trên các đối số hữu hạn và liên quan đến pha quarkyonic. Vì vậy,<br /> Nc lớn [43], cái gọi là vật chất quarkyonic như nhiệm vụ đầy thử thách tiếp theo có thể là nghiên<br /> là một trạng thái mới của vật chất đặc trưng bởi cứu các pha của chất hạt nhân, bao gồm hạt nhân<br /> sự giam cầm nhưng đã phục hồi đối xứng chiral. siêu lỏng và quark-gluon plasma, và cũng bao<br /> Pha chiral này nằm ngoài pha hạt nhân đối xứng gồm trạng thái siêu dẫn màu. Hơn nữa, người ta<br /> thông thường và được dự đoán bởi mô hình trên tin tưởng rằng chất sao neutron trải qua quá trình<br /> có thể tương ứng với pha quarkyonic. chuyển pha với quark-gluon plasma ở nhiệt độ<br /> Cái tên “quarkyon” diễn tả thực tế vật chất cao hoặc ở mật độ cao. Do đó, đây cũng là một<br /> bao gồm các baryon bị giam cầm nhưng vẫn hoạt vấn đề thú vị để nghiên cứu sự chuyển pha giữa<br /> động như các quark đối xứng chiral ở mật độ cao. chất sao neutron và chất quark. Điều này giúp<br /> Có thể có các hiệu ứng phi nhiễu liên quan đến chúng ta hiểu biết thêm về sao neutron, và phát<br /> sự giam cầm và phục hồi đối xứng chiral gần bền triển vật lý các sao neutron.<br /> mặt Fermi, vì còn những tương tác nhạy với hiệu<br /> ứng tầm xa, nhưng các tính chất khối lại trông<br /> như các quark tự do. Nguyễn Tuấn Anh<br /> 4. Kết luận Khoa Kỹ thuật hạt nhân, Đại học Điện lực<br /> Quá trình chuyển pha ở các nhiệt độ và _________________________________<br /> <br /> mật độ khác nhau đã được nghiên cứu trong mô TÀI LIỆU THAM KHẢO<br /> hình chiral ENJL có tính đến tương tác vectơ - vô<br /> [1] J.C. Collins and M.J. Perry, Phys. Rev.<br /> hướng đã cho một bức tranh tổng thể về các cấu Lett. 34 (1975) 1353.<br /> trúc pha từ chất hạt nhân đến quark. Đối với chất [2] N. Cabibbo and G. Parisi, Phys. Lett. 59B<br /> hạt nhân, có hai chuyển pha tách biệt, chuyển pha (1975) 67.<br /> khí lỏng và chuyển pha chiral. Đối với quá trình [3] J. Cleymans, R.V. Gavai, and E. Suhonen,<br /> chuyển pha từ hadron sang quark, phía hadron là Phys. Rep. 130 (1986) 217.<br /> chất hạt nhân chiral và phía quark là quark-gluon [4] H. Meyer-Ortmanns, Rev. Mod. Phys. 68<br /> (1996) 473.<br /> plasma (chưa tính đên tương quan cặp quark),<br /> [5] U. Heinz and M. Jacob, nucl-th/0002042.<br /> được kết hợp thông qua điều kiện cân bằng pha<br /> [6] Brookhaven National Laboratory, press<br /> Gibbs và cho chuyển pha loại một. release 03-49, http://www.bnl.gov/ bnlweb/<br /> pubaf/pr/2003/bnlpr061103.htm.<br /> Có một pha đáng quan tâm từ giản<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> Số 58 - Tháng 03/2019 25<br />  THÔNG TIN KHOA HỌC VÀ CÔNG NGHỆ HẠT NHÂN<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> [7] B. Barrois, Nucl. Phys. B 129 (1977) 390. 1986), Vol. 16, p. 1.<br /> [8] S.C. Frautschi, Asymptotic freedom and [25] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh, and<br /> color superconductivity in dense quark matter, Le Viet Hoa, Nucl. Phys. B 772 (2003) c548.<br /> in: Proc. of the Workshop on Hadronic Matter at [26] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh,<br /> Extreme Energy Density, N. Cabibbo (ed.), Erice Nguyen Van Long and Le Viet Hoa, Phys. Rev. C<br /> 1978. 76 (2007) 045202.<br /> [9] D. Bailin and A. Love, Phys. Rep. 107 [27] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh and<br /> (1984) 325. Nguyen Van Long, Phys. Rev. C 77 (2008)<br /> [10] M. Alford, K. Rajagopal, and F. Wilczek, 054321.<br /> Phys. Lett. B 422 (1998) 247. [28] M. Gell-Mann and M. Levy, Nuovo<br /> [11] R. Rapp, T. Sch¨afer, E.V. Shuryak, and Cimento 16, 705 (1960).<br /> M. Velkovsky, Phys. Rev. Lett. 81 (1998) 53. [29] Y. Nambu and G. Jona-Lasinio, Phys.<br /> [12] K. Rajagopal and F. Wilczek, “The Rev. 122, 345 (1961); 124, 246 (1961).<br /> Condensed Matter Physics of QCD”, in: B.L. [30] T. D. Lee and G. C. Wick, Phys. Rev. D<br /> Ioffe Festschrift At the Frontier of Particle 9, 2291 (1974).<br /> Physics / Handbook of QCD, vol. 3, edited by M.<br /> Shifman, World Scientific, Singapore, 2001, pp. [31] J. Boguta, Phys. Lett. B 120, 34 (1983).<br /> 2061–2151. [32] I. N. Mishustin, J. Bondorf, andM. Rho,<br /> [13] M. Alford, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 51 Nucl. Phys. A 555, 215 (1993).<br /> (2001) 131. [33] G. W. Carter and P. J. Ellis, Nucl. Phys.<br /> [14] T. Sch¨afer, Quark Matter, in: A.B. A 628, 325 (1998).<br /> Santra et al. (Eds.), ”Quarks and Mesons”, Proc. [34] P. Papazoglou, S. Schramm, J. Schaffner-<br /> of the BARC workshop on Quarks and Mesons, Bielich, H. St¨ocker, and W. Greiner, Phys. Rev.<br /> Bhabba Atomic Research Center, Mumbai, India C 57, 2576 (1998).<br /> (2003), Narosa Publishing House, New Delhi<br /> (2004); hep-ph/0304281. [35] P. Papazoglou, D. Zschiesche, S.<br /> Schramm, J. Schaffner-Bielich, H. St¨ocker, and<br /> [15] D.H. Rischke, Prog. Part. Nucl. Phys. 52 W. Greiner, Phys. Rev. C 59, 411 (1999).<br /> (2004) 197.<br /> [36] V. Koch, T. S. Biro, J. Kunz, and U.<br /> [16] M. Alford, K. Rajagopal, and F. Wilczek, Mosel, Phys. Lett. B 185, 1 (1987).<br /> Nucl. Phys. B 537 (1999) 443.<br /> [37] M. Buballa, Nucl. Phys. A 611, 393<br /> [17] K. Rajagopal, Nucl. Phys. A 661 (1999) (1996).<br /> 150c.<br /> [38] I. N. Mishustin, in Proceedings of the<br /> [18] T. Sch¨afer, Phys. Rev. Lett. 85 (2000) International Conference on Nuclear Physics at<br /> 5531. the Turn of Millenium,Wilderness, 1996, edited<br /> [19] P.F. Bedaque and T. Sch¨afer, Nucl. Phys. by H. St¨ocker, A. Gallman, and J. H. Hamilton<br /> A 697 (2002) 802. (World Scientific, Singapore, 1997), p. 499.<br /> [20] D.B. Kaplan and S.Reddy, Phys. Rev. D [39] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh,<br /> 65 (2002) 054042. and Dinh Thanh Tam, Phys. Rev. C 84, 024321<br /> (2011).<br /> [21] M. Alford, J. Bowers, and K. Rajagopal,<br /> Phys. Rev. D 63 (2001) 074016. [40] Nguyen Tuan Anh and Dinh Thanh Tam,<br /> Phys. Rev. C 84 (2011) 064326.<br /> [22] J. Bowers and K. Rajagopal, Phys. Rev.<br /> D 66 (2002) 065002. [41] T. Schaefer, arXiv:0509068; P. Braun-<br /> Munzinger and J. Wambach, Rev. Mod. Phys. 81<br /> [23] M.G. Alford, Nucl. Phys. Proc. Suppl. (2009) 1031.<br /> 117 (2003) 65.<br /> [42] K. Fukushima and T. Hatsuda, Rep. Prog.<br /> [24] D. B. Serot and J. D. Walecka, in Phys. 74 (2011) 014001.<br /> Advanced Nuclear Physics, edited by J. W.<br /> Negele and E. Vogt (Plenum Press, New York, [43] L. McLerran and R. D. Pisarski, Nucl.<br /> Phys. A796 (2007) 83; Y. Hidaka, L. McLerran<br /> and R. D. Pisarski, Nucl.<br /> <br /> <br /> <br /> <br /> 26 Số 58 - Tháng 03/2019<br />